Задним фокусом оптической системы называют изображение бесконечно удаленной точки, расположенной на оптической оси.

Оглавление.

======================================

1. Геометрическая оптика
2. Интерференция световых волн
3. Дифракция света
4. Фотометрия и термодинамика излучения
5. Поляризация света
6. Дисперсия света
7. Перенос излучения в мутных средах
8. Квантовые свойства света
9. Фотохимическое действие света
10. Элементы атомной физики
11. Элементы ядерной физики
12. Бонус. Формулы для задач

========================================

 

ßà 1. Геометрическая оптика. Границы применимости геометрической оптики Понятие оптического луча. Законы геометрической оптики. Центрированная оптическая система. Кардинальные элементы центрированной оптической системы: фокусы, фокальные плоскости, главные плоскости и главные точки, узлы. Формула оптической системы Диафрагмы. Действующая диафрагма. Вводной и выходной зрачок оптической системы Светосила оптической системы. Тонкая линза. Построение изображений в оптических системах. Лупа, зрительная труба, микроскоп. Глаз и зрение.

 

Основные понятия геометрической оптики.

Геометрическая оптика - раздел оптики, в котором законы распространения света в прозрачных средах рассматриваются с точки зрения геометрии. Волновая оптика при λ = 0 переходит в геометрическую. Геометрическая оптика оперирует понятием световых лучей, независимых друг от друга и подчиняющихся известным законам преломления и отражения.

Световой луч - это линия, вдоль которой распространяется энергия излучения. Световому лучу в волновой оптике соответствует нормаль (перпендикуляр) к волновой поверхности.

Оптической системой называется совокупность оптических деталей (призмы, линзы, зеркала), предназначенных для преобразования пучков световых лучей посредством преломления и отражения на поверхностях, которыми ограничены оптические детали.

Оптическую систему называют центрированной, если центры сферических поверхностей или оси симметрии других поверхностей, образующих оптическую систему, расположены на одной прямой, называемой оптической осью.

Если пучок световых лучей, идущий из какой-либо точки Р (см.рис1), после прохождения через оптическую систему пересекается в точке Р ', то точка Р' называется изображением точки Р. Изображение, образованное пересечением лучей выходящих из оптической системы, называют действительным, а изображение, образованное пересечением геометрических продолжений этих лучей - мнимым.

Рис.1. Изображение точки в оптической системе: а - действительное, б - мнимое.

Для того, чтобы подчеркнуть, что лучи строго пересекаются только в одной точке Р' изображение в этом случае называют стигматическим.

Пучок же лучей, исходящих из одной точки или сходящихся в одной точке, называется гомоцентрическим (рис.2). Точка пересечения параллельного пучка световых лучей находится в бесконечности.

Рис.2. Гомоцентрические пучки лучей:  а - расходящийся, б -сходящийся, в - параллельный.

В геометрической оптике изображение точки принято обозначать той же буквой, что и предмет, но со штрихом. Это относится и к другим обозначениям (лучам, плоскостям, углам, отрезкам, показателям преломления и т.д.).

Любой предмет или изображение рассматриваются как совокупность предметных точек или изображений этих точек. Две точки, одна из которых является изображением другой, называют сопряженными. Все пространство, в котором распространяются пучки лучей, можно разделить на две части. Пространство, в котором находятся точки предметов, называется пространством предметов. Пространство, в котором расположены изображения точек пространства предметов, называют пространством изображений.

В геометрической оптике используют правило знаков (рис.3).

Рис.3. Пример применения правила знаков.

Положительное направление распространения света слева направо. Для каждого отрезка указывается направление отсчета.

Отрезки вдоль оптической оси считаются положительными, если их направление отсчета совпадает с направлением распространения света.

Отрезки, перпендикулярные к оптической оси, считают положительными, если они расположены над оптической осью и отрицательными, если они расположены под осью.

Угол считается положительным, если образуется вращением оси, от которой ведется отсчет по часовой стрелке, и отрицательным в противном случае.

Отрезки, характеризующие положение предметов и изображений, отсчитываются от кардинальных элементов оптической системы.

 

 Кардинальные элементы оптической системы

Идеальная оптическая система обладает рядом кардинальных элементов - передний и задний фокусы, передние и задние главные и узловые точки, передние и задние фокальные и главные плоскости, переднее и заднее фокусные расстояния.

Знание четырех кардинальных точек (обычно это фокусы и главные точки) полностью определяет работу оптической системы, т.е. мы можем построить изображение любой точки, пользуясь только кардинальными элементами и совершенно не рассматривая действительного хода лучей в данной оптической системе.

 

Задний фокус и задняя фокальная плоскость оптической системы.

Зеркала Френеля.

Два плоских соприкасающихся зеркала ОМ и ON располагаются так, что их отражающие поверхности образуют угол, близкий к л (рис. 121.1). Соответственно угол ф на рисунке очень мал. Параллельно линии пересечения зеркал О на расстоя­нии г от нее помещается прямолинейный источник света S (напри­мер, узкая светящаяся щель). Зеркала отбрасывают на экран Э две цилиндрические когерентные волны, распространяющиеся так, как если бы они исходили из мнимых источников Si и Si. Непро­зрачный экран Э преграждает свету путь от источника S к эк­рану Э.

 

Луч OQ представляет собой отражение луча SO от зеркала ОМ, луч ОР — отражение луча SO от зеркала ON. Легко сообразить, что угол между лучами ОР и OQ равен 2ф. Поскольку S и Si распо­ложены относительно ОМ симметрично, длина отрезка OSi равна OS, т. е. г. Аналогичные рассуждения приводят к тому же резуль­тату для отрезка OS₂. Таким образом, расстояние между источни­ками Si и S2 равно

Из рис. 121.1 видно, что  Следовательно,  где ь — расстояние от линии пересечения зеркал О до Ширина интерференционной полосы:

 (121.1)

Максимальное число интерференционных полос, которое можно наблюдать с по­мощью зеркал Френеля при данных параметрах схемы:

 (121.2)

20.10).

Бипризма Френеля.

Изготовленные из одного куска стекла две призмы с малым преломляющим углом д имеют одну общую грань (рис. 121.2). Параллельно этой грани на расстоянии а от нее рас­полагаетсяпрямолинейный источник света S.

Можно показать, что в случае, когда преломляющий луч  призмы очень мал и углы падения лучей на грань призмы не очень велики, все лучи отклоняются призмой на практически одинаковый угол, равный

(п — показатель преломления призмы). Угол падения лучей на бипризму невелик. Поэтому все лучи отклоняются каждой из по­ловин бипризмы на одинаковый угол. В результате образуются две когерентные цилиндрические волны, исходящие из мнимых источников Si и S₂, лежащих в одной плоскости с S. Расстояниемежду источниками равно

Максимальное число наблюдаемых полос

 (121.4) Расстояние от источников до экрана

 Двухлучевая интерференция

Пусть световые волны, испускаемые источниками S₁ и S₂, являются монохроматическими с одинаковой и постоянной частотой ω, а в рассматриваемой точке наблюдения Р (см.рис.1) оба вектора E₁ и E₂ параллельны друг другу, тогда их можно считать скалярными величинами и записать результирующую напряженность электрического поля в точке Р в соответствии с принципом суперпозиции (1) в следующем виде:       Ер = Е1₀ cos (ωt – kz₁) + E2₀ cos (ωt – kz₂)                         (9)

 

Для сложения двух гармонических функций удобно пользоваться методом фазовых диаграмм. При этом напряженность электрического поля волны представляется как проекция на некоторую ось 00 ' вектора по величине равного амплитуде волны, повернутого относительно этой оси на угол равный фазе волны (см. рис. За).

Рис.3. Фазовые диаграммы одной волны - (а) и двух - (в), налагающихся волн.

Если координата точки наблюдения и положение источника неизменны, то во время наблюдения расстояние z  постоянно, и фаза волны будет зависеть только от времени. С течением времени фаза волны будет расти и вектор Е₀ будет вращаться с частотой ω относительно выбранной оси. Проекция вектора при этом будет изменяться по гармоническому закону в соответствии с уравнением:

                          E(t) = Eo cos (ωt + φ)          (10)

где φ - начальная фаза волны, зависящая от z.

При сложении двух волн, каждая из них представляется проекцией соответствующего вектора на выбранную ось, и результирующая волна равна сумме проекций (см. рис.Зв). Результат не изменится, если сначала сложить вектора, а затем взять проекцию.

Так как для нахождения интенсивности достаточно знать амплитуду результирующей волны (см. формулу 2), то после сложения векторов можно и не искать проекцию результирующего вектора на ось, а ограничится найденой амплитудой результирующей волны (Ер₀) и определить интенсивность света в точке наложения.

Из рис. Зв видно, что амплитуда результирующего вектора не зависит от фаз налагающихся волн (фазы волн изменяются с течением времени, что приводит к синхронному вращению векторов), а зависит лишь от разности фаз (∆φ) между налагающимися волнами (на рисунке разность фаз - это угол между векторами Е1₀ и E2₀) и от амплитуд этих волн.

Применяя теорему косинусов (см. рис.Зв), можно записать:

Е _p0 ²  = Е ₁₀ ² + E₂₀² + 2E₁₀ ² E₂₀²cos ∆φ                              (11)

Так как интенсивность света (I) пропорциональна квадрату амплитуды колебаний вектора напряжённости электрического поля, то  (12)

Последнее слагаемое называют интерференционным членом. В тех

точках пространства, для которых cos ∆φ > 0, результирующая интенсивность (Ip) будет превышать сумму интенсивностей I₁  и I₂. В точках, для которых cos ∆φ < 0, Ip будет меньше I₁ + I₂.

Таким образом, при наложении когерентных световых волн происходит перераспределение светового потока в пространстве, в результате чего в одних местах возникают максимумы, а в других - минимумы интенсивности.

1).Результирующая интенсивности - I _p при наложении двух когерентных волн максимальна

,  если ∆φ = 2π m.               (13)

Сравнивая (7) и (13), можно сказать, что при интерференции наблюдается максимум интенсивности, если оптическая разность хода двух интерферирующих волн равна целому числу длин волн

∆ = т λ                                        (14)

где m - называется порядком интерференции и показывает, сколько длин волн укладывается в оптической разности хода (m = 0, ±1, ±2,...).

2).Результирующая интенсивность I  -  минимальна.

,        если ∆φ = (2 m + l) π,   (15)

где - m = 0, ±1, ±2,...

Т.е. минимум интенсивности наблюдается, если оптическая разность хода равна нечетному числу полуволн:

∆ = (2 m +1) λ/2.            (16)

Для некогерентных волн ∆φ непрерывно изменяется, результирующая интенсивность I_р = 2 I₁.

 

Максимальная величина оптической разности хода двух волн, полученных делением одной волны на части, при которой еще наблюдается интерференция, называется длиной когерентности излучения. Длина когерентности излучения определяется длиной волны и шириной спектра излучения и равна

L_K = λ²/ ∆λ, (I7)

где ∆λ - ширина спектрального интервала в длинах волн, в пределах которого интенсивность излучения отлична от нуля.

Максимальное значение промежутка времени, при котором когерентность ещё сохраняется, называется временем когерентности излучения (t_k).

Длина и время когерентности связаны следующим соотношением: L _K = t _K V,     (18) где V - скорость света.

 

Опыт Юнга

В опыте Юнга (рис. 1.54) свет из точечного источника (малое отверстие S) проходит через два равноудаленных отверстия ai и Л₂, являющихся как бы двумя когерентными источниками. Интерференционная,картина наблюдается на экране Е, расположенном на некотором расстоянии параллельно A_tA_z. Усиление и ослабление света в произвольной точке М экрана зависят от разности хода лучей I₂-I₁.

 

Зеркала Френеля представляют собой два плоских зеркала, располо­женных под углом, близ­ким к 180° друг к другу ¹ (рис. 1.55). Источник S ис­пускает свет, отражаю­щийся от обоих зеркал и попадающий на экран Е, защищенный от прямого попадания кожухом К.

 

По законам отражения от плоского зеркала (см. § 7) лучи, отраженные от первого зеркала, как бы исходят из мнимого источника S_lt рас­положенного симметрично исходному источнику S. Аналогично, лучи, отраженные от второго зеркала, можно рассматривать исхо­дящими из мнимого источника S₂, являющегося изображением источника S во втором зеркале. Мнимые источники Sj и S_z вза­имно когерентны, и исходя­щие из них пучки лучей пере­секаются и интерферируют в области, заштрихованной на рис. 1.55. Интерференцион­ная картина наблюдается на экране Е, помещенном в эту область, и зависит от разно­сти хода лучей I₂-I₁. до произвольных точек экрана.

Рис.5. Схема возникновения Рис.6. Учет деформации

колец Ньютона            линзы

Тёмные кольца образуются там, где оптическая разность хода равна нечётному числу полуволн: ∆ = 2 d + λ /2 = (2 m + 1) λ /2, (24)

т.е. при толщине зазора d = m λ /2, (25) где m = 0,1,2,3... - номер кольца.

Радиус m-ного темного кольца (r_m) определяется из треугольника AОС (см.рис.5)        r_m ^{2 =} R ² - (R - d,)² = 2 Rd – d ², (26)

где R - радиус кривизны линзы. Полагая величину воздушного зазора в месте возникновения колец малой, (т.е. d «R) можно записать:    r_m ² = 2 Rd.    (27)

Из этой формулы видно, что радиус кривизны линзы можно найти, измерив радиус кольца Ньютона и величину воздушного зазора в месте возникновения кольца. Радиус колец Ньютона можно измерить, воспользовавшись микроскопом, имеющим измерительную шкалу. Чтобы не измерять величину зазора (кстати, не понятно, как это сделать экспериментально), можно воспользоваться интерференционным условием возникновения темных колец (24).

Тогда радиус кривизны линзы можно выразить через радиус кольца Ньютона, длину волны используемого света и номер измеряемого кольца: r_m² = Rmλ (28)

В реальном эксперименте в формулу (27) вместо толщины воздушного зазора (d) необходимо подставить сумму толщины воздушного зазора и величины деформации линзы и стеклянной пластинки (d + δ). Учитывая, что условие возникновения темного кольца (24) определяется лишь толщиной зазора, получим следующую формулу, связывающую радиусы колец Ньютона с радиусом кривизны линзы: r_m² = Rmλ + 2 Rδ (29)

Экспериментально удобнее вместо радиуса кольца Ньютона измерять его диаметр (D_m). В этом случае формула (29) будет иметь вид: D _m² = 4 Rmλ + 8 Rδ, (30)

Из (30) видно, что квадрат диаметра кольца Ньютона (D_m²) пропорционален порядковому номеру кольца (m). Если построить график зависимости D_m²  = f(m), то экспериментальные точки должны лежать на одной прямой, и тангенс угла наклона этой прямой (α) будет равен 4 Rλ. Таким образом, для нахождения радиуса кривизны линзы необходимо, используя график зависимости D_m² = f(m), найти

    (31)

 а затем рассчитать радиус кривизны линзы по формуле:

R= tgα/4 λ                                                 (32)

Вследствие деформации в центре линзы наблюдается круглое темное пятно, соответствующее нулевой толщине воздушного зазора. Измерив диаметр центрального темного пятна (кольца Ньютона, номер которого m = 0), можно найти величину деформации линзы по формуле: δ= D₀²/8 R  (33)

 

Просветление оптики.

 Практическое применением ин­терференции является так называемое «просветление оптики». Дело в том, что не весь световой поток, падающий на лин­зу или призму, проходит внутрь последней, а часть его отражается обратно. Сов­ременные точные оптические приборы со­держат большое количество линз, и частич­ное отражение света на многочисленных поверхностях раздела заметно снижает ин­тенсивность света, доходящего до глаза на­блюдателя или регистрирующего прибора. Помимо уменьшения яркости окончатель­ного изображения, отражение света от входного объектива наблю­дательного прибора в военном деле является причиной еще одной, неприятности. Отраженный от объектива свет («блик») возвраща­ется к противнику, демаскируя положение наблюдательного прибора.

 

Для уменьшения отражения света И. В. Гребенщиковым с сот­рудниками была разработана технология покрытия наружных поверхностей линзы специальными тонкими пленками. Идея метода понятна из схемы рис. 1.60. Передняя поверхность линзы покрыта специальной прозрачной пленкой. При наличии пленки падающий свет отражается дважды: от границы воздух — плен­ка и от границы пленка — линза. Показатель преломления и толщина пленки d подбираются так, чтобы оба отраженных луча были в противоположной фазе и гасили друг друга. При этом полностью исчезают блики. Поскольку же при интерференции энергия света не исчезает, а лишь перераспределяется в простран­стве, то гашение отраженного луча сопровождается соответствен­ным увеличением интенсивности преломленного луча, проходящего внутрь оптической системы.

 

Для того чтобы условия отражения (потеря полволны) на обеих границах раздела были одинаковы, показатель преломления плен­ки п должен быть промежуточным между единицей и показателем преломления линзы п_л. Для взаимного гашения отраженных лу­чей их оптическая разность хода 2 dn должна быть равна половине К длины волны Следовательно, толщина пленки определится из, условия  (12.1) где λ, — есть длина волны света в веществе пленки. Расчет показывает, что наиболее полное гашение будет при условии, что  (12.2)

Формула (12.1) показывает, что нельзя добиться одновремен­ного, гашения для всех длин волн видимого спектра. Поэтому условие гашения (12.1) должно быть выполнено, во всяком случае, для наиболее воспринимаемой человеческим глазом длины волны λ₀=555

 

Тепловое излучение тел.

Тепловым излучением тел называется электромагнитное излучение, возникающее за счет той части внутренней энергии тела, которая связана с тепловым движением его частиц.

Основными характеристиками теплового излучения тел нагретых до температуры T являются:

1. Спектральная плотность энергетической светимости r(l, Т) - количество энергии, излучаемое единицей поверхности тела, в единицу времени в единичном интервале длин волн (вблизи рассматриваемой длины волны l). Эта величина зависит от температуры тела, длины волны испускаемого света, а также от природы и состояния поверхности излучающего тела. В системе СИ r(l, T) имеет размерность [Вт/м³].

2. Энергетическая светимость R ( T ) - количество энергии, излучаемой в единицу времени с единицы поверхности тела, во всем интервале длин волн. Зависит от температуры, природы излучающего тела и состояния его поверхности.

Энергетическая светимость R(T) связана со спектральной плотностью энергетической светимости r(l, T) следующим образом:

                               (1).

Размерность энергетической светимости в системе СИ - [Вт/м²]

3. Все тела не только излучают, но и поглощают падающие на их поверхность электромагнитные волны. Для определения поглощательной способности тел по отношению к электромагнитным волнам определенной длины волны вводится понятие коэффициента монохроматического поглощения - отношение величины поглощенной поверхностью тела энергии монохроматической волны к величине энергии падающей монохроматической волны:

                            (2).

Коэффициент монохроматического поглощения является безразмерной величиной, зависящей от температуры и длины волны. Он показывает, какая доля энергии падающей монохроматической волны поглощается поверхностью тела. Величина a (l, T) может принимать значения от 0 до 1.

 

Формула Планка.

Выражение для спектральной плотности энергетической светимости абсолютно черного тела было получено впервые немецким физиком М. Планком. Согласно квантовой гипотезе Планка испускание энергии электромагнитных волн атомами вещества может происходить только отдельными "порциями" - квантами. При этом энергия кванта света пропорциональна его частоте:

                   (4).

Постоянная h была названа постоянной Планка, c -скорость света в вакууме. На основании этой гипотезы, используя статистические методы, он получил следующую формулу:

(5),

где: k -постоянная Больцмана.

 

Рис.1 Зависимость спектральной плотности энергетической светимости абсолютно черного тела от длины волны

На рис.1 представлены графики f(l, T) для различных температур. Формула (5) хорошо согласуется с экспериментальными данными во всем интервале наблюдаемых длин волн и температур и называется формулой Планка.

Основные законы излучения абсолютно черного тела можно получить из формулы Планка. Однако многие из них получены на основе экспериментальных данных, а также представлений классической физики еще до открытия Планком своей формулы. Поэтому эти закономерности носят имя ученых, открывших их, и формулируются в виде законов.

 

Закон смещения Вина.

Из рис.1 видно, что максимум спектральной плотности энергетической светимости с ростом температуры смещается в сторону более коротких волн. Чтобы найти закон смещения данного максимума, необходимо продифференцировать выражение (5) по l и приравнять производную к нулю. Из полученного уравнения можно найти длину волны, соответствующую максимуму спектральной плотности энергетической светимости абсолютно черного тела как функцию температуры:

                                                    (6),

где b - постоянная Вина, l_max - длина волны, соответствующая максимальному значению спектральной плотности энергетической светимости

                 (7)

 

Закон Вина можно сформулировать следующим образом: Длина волны, соответствующая максимальному значению спектральной плотности энергетической светимости абсолютно черного тела, обратно пропорциональна его температуре.

 Закон Рэлея-Джинса.

                                   (9).

Эта формула, получившая название формулы Рэлея-Джинса, хорошо описывает тепловое излучение абсолютно черного тела на длинах волн, удовлетворяющих условию:

                           (10).

Рэлей и Джинс получили эту формулу до открытия Планка, основываясь на представлении о непрерывном характере испускания электромагнитных волн и на законе о равномерном распределении энергии по степеням свободы.

Формула Рэлея-Джинса верна для длинных волн и совершенно не применима для коротких.

Закон Стефана – Больцмана

В 1879 г. Стефан из анализа экспериментальных результатов, а в 1884г. Больцман из термодинамических представлений получили зависимость энергетической светимости абсолютно черного тела от температуры:

R(T)=σ T ⁴                             (11),

где постоянная σ =5.67 10^-8 Вт/(м² К⁴) - постоянная Стефана-Больцмана.

Из выражения (11) можно сформулировать закон Стефана-Больцмана:

Энергетическая светимость абсолютно чёрного тела пропорциональна четвёртой степени его термодинамической температуры.

Формулу (11) можно получить, используя формулу Планка (5). Для этого необходимо в формулу (1) подставить выражение (5) и провести интегрирование по всем длинам волн (от нуля до бесконечности):  (12).

Введем новую переменную:

                  (13).

Подставив (13) в (12), получим:                  (14).

Если учесть, что значение несобственного интеграла в (14) равно π ⁴/15, получим:

                       (15).

Из сравнения (11) с (15) следует, что постоянная Стефана-Больцмана равна:

                (16).

 

 

Оптическая пирометрия.

Радиационная температура.

Радиационная температура Т_р тела - это температура абсолютно чёрного тела, при которой его энергетическая светимость R равна энергетической светимости R_m данного тела в широком диапазоне длин волн.

Если же измерить мощность, излучаемую некоторым телом с единицы поверхности в достаточно широком интервале волн и ее величину сопоставить с энергетической светимостью абсолютно черного тела, то можно, используя формулу (11), вычислить температуру этого тела, как

                            (17).

Определенная таким способом температура T_p будет достаточно точно соответствовать истинной температуре T при выполнении двух условий:

-оптическая система и детектор излучения должны иметь одинаковую чувствительность в широком диапазоне длин волн, соответствующем основной излучаемой мощности поверхности тела.

-коэффициент монохроматического поглощения поверхности тела должен быть близок к единице.

Для серого тела закон Стефана-Больцмана может быть записан в виде

R_m (T) = α _T σ T ⁴; где α _T < 1.

Подставляя данное выражение в формулу (17), получим

                                 (18).

Из (18) следует, что для серого тела радиационная температура оказывается всегда ниже истинной (T_p < T).

Цветовая температура.

Спектральная плотность энергетической светимости серых тел (или тел близких к ним по свойствам) с точностью до постоянного коэффициента (коэффициента монохроматического поглощения) пропорциональна спектральной плотности энергетической светимости абсолютно черного тела. Следовательно, распределение энергии в спектре серого тела такое же, как и в спектре абсолютно черного тела при той же температуре.

Для определения температуры серого тела достаточно измерить мощность I(λ,Т), излучаемую единицей поверхности тела в достаточно узком спектральном интервале (пропорциональную r(λ,Т)), для двух различных волн. Отношение I(λ,Т) для двух длин волн равно отношению зависимостей f(λ,Т) для этих волн, вид которых дается формулой (5):

           (19).

Из данного равенства можно математическим путем получить температуру Т. Полученная таким образом температура называется цветовой. Цветовая температура тела, определенная по формуле (19), будет соответствовать истинной, если коэффициент монохроматического поглощения не сильно зависит от длины волны. В противном случае понятие цветовой температуры теряет смысл. Цветовая температура серого тела совпадает с истинной температурой и может быть найдена также из закона смещения Вина.

Таким образом,

цветовая температура Т_ц тела - это температура абсолютно чёрного тела, при которой относительные распределения спектральной плотности энергетической светимости абсолютно чёрного тела и рассматриваемого тела максимально близки в видимой области спектра.

Обычно для определения цветовой температуры выбирают длины волн λ₁=655 нм (красный цвет), λ₂= 470 нм (зелено-голубой цвет).

 

 Яркостная температура.

Яркостная температура Т_я тела – это температура абсолютно чёрного тела, при которой его спектральная плотность энергетической светимости f(λ, T), для какой либо определённой длины волны, равна спектральной плотности, энергетической светимости r(λ,Т) данного тела для той же длины волны.

Так как для нечерного тела спектральная плотность энергетической светимости при определенной температуре будет всегда ниже чем у абсолютно черного тела, то истинная температура тела будет всегда выше яркостной.

В качестве яркостного пирометра широко используется пирометр с исчезающей нитью. Принцип определения температуры основан на визуальном сравнении яркости раскаленной нити лампы пирометра с яркостью изображения исследуемого объекта. Равенство яркостей, наблюдаемое через монохроматический светофильтр (обычно измерения проводят на длине волны λ =660 нм), определяется по исчезновению изображения нити пирометрической лампы на фоне изображения раскаленного объекта. Накал нити лампы пирометра регулируется реостатом, а температура нити определяется по градуировочному графику, или таблице. Если температура нити высока, то для ослабления потока излучения применяется также и нейтральный светофильтр.

Пусть мы в результате измерений получили равенство яркостей нити пирометра и исследуемого объекта и по графику определили температуру нити пирометра Т₁. Тогда, на основании формулы (3) можно записать:

f (λ, T₁) α₁ (λ, T₁) = f (λ, T₂) α₂ (λ, T₂  )                (20),

 

где α₁ (λ, T₁) и α₂ (λ, T₂) коэффициенты монохроматического поглощения материала нити пирометра и исследуемого объекта соответственно. T₁ и T₂ – температуры нити пирометра и объекта. Как видно из (20), равенство температур объекта и нити пирометра будут наблюдаться только тогда, когда будут, равны их коэффициенты монохроматического поглощения в наблюдаемой области спектра α₁ (λ, T₁) = α₂ (λ, T₂). Если α₁ (λ, T₁) > α₂ (λ, T₂), мы получим заниженное значение температуры объекта, при обратном соотношении - завышенное значение температуры.

 

ßà 5. Поляризация света. Поляризованный свет. Плоскополяризованный свет, свет, поляризованный по кругу и эллипсу. Получение поляризованного света. Двойное лучепреломление в кристаллах. Призма Николя Поляризация света при отражении Угол Брюстера, закон Брюстера. Оптически активные среды Вращение плоскости поляризации.

 

Интенсивность света, прошедшего через поляризатор пропорциональна интенсивности линейно поляризованного света, падающего на поляризатор и квадрату косинуса угла между плоскостью поляризации падающего света и плоскостью поляризатора.

При падении на поляризатор естественного света, как следует из формулы (7), интенсивность любых двух взаимно перпендикулярных составляющих всегда будут равны друг другу. Т.е. при любом положении поляризатора ι ║ = ι┴  (12)

Следовательно, интенсивность естественного света, прошедшего через поляризатор, всегда будет равна ι = ι₀/2, (13)

где ιo - интенсивность естественного света, падающего на поляризатор.

 

Опыты Ньютона

Зависимость абсолютного пок. Преломл. От частоты света экспереент обнаружена в серии о.Ньютона. Он показал что при прохождении через призму немонохромотич. Белого света, на экране устан. Позади призмы наблюдается видимая радужная полоса mn сост.из 7 цветов кот. наз. Дисперсионным спектром Т.О. дисперсия света приводит к разложению белого света на монохроматические составляющие, каждая из кот. имеет опр. Частоту (или длинну водны)

 

ßà 7. Перенос излучения в мутных средах. Классификация мутных сред (дымы, туманы, взвеси, суспензии, мутные твердые тела) Ослабление излучения в мутных средах. Поглощение и рассеяние излучения. Закон Бугера.

 

Классификация мутных сред

При наличии значительной оптической неоднородности среды определённая часть электромагнитных волн, излучаемых возбуждёнными атомами и молекулами, является некогерентной по отношению к первичным волнам и распространяется во все стороны. Это явление получило название рассеяния света. В результате такого рассеяния энергия первичного пучка света постепенно уменьшается, так ж